当前位置：文档之家 › 【数理方程】第一章典型方程与定解条件

【数理方程】第一章典型方程与定解条件

  • 格式：ppt
  • 大小：2.46 MB
  • 文档页数：29

下载文档原格式

  / 29

合集下载

数理方程第1讲

数理方程第1讲

CDx
v+Dv
x+Dx
10
L—每一回路单位的串联电感; C—每一单位长度的分路电容. i LDx v x CDx i+Di
v+Dv x+Dx
11
i v (v Dv) LDx t v i L x t
i LD x v x CDx i+Di
(1.4)
v+Dv x+Dx
12
div D (1.11) J—传导电流面密度,—电荷的体密度.
26
D rot H J t B rot E t div B 0 div D
(1.8) （ 1.9) (1.10) (1.11) (1.12)
D E B H J E
(1.13) (1.14)
1
第一章 一些典型方程和定解条件的推导 §1.1 基本方程的建立
2
例1 弦的振动 设有一根均匀柔软的细弦, 平衡时沿直线拉紧, 而且除受不随时间而变的张力作用外, 不受外 力影响. 下面研究弦作微小横向振动的规律. 所谓"横向"是指全部运动出现在一个平面上, 而且弦上的点沿垂直于x轴的方向运动. 所谓"微小"是指的振动的幅度及弦在任意位 置处切线的倾角都很小, 以致它们的高于一次 方的项都可略而不计.
32
例4 热传导方程 在物体中任取一闭曲面S, 它所包围的区域记 作V. 假设在时刻t区域V内点M(x,y,z)处的温度 为u(x,y,z,t), n为曲面元素DS的法向(从V内指向 V外). 由传热学中傅里叶实验定律可知, 物体在无穷 小时间段dt内, 流过一个无穷小面积dS的热量 dQ与时间dt, 曲面面积dS, 以及物体温度u沿曲 面dS的法线方向的方向导数三者成正比

第一章三类典型方程和定解条件

第一章三类典型方程和定解条件

一个定解问题提的是否符合实际情况，从 数学角度来看，有三方面可以加以检验：
1、解的存在性，看定解问题是否有解。
2、解的唯一性，看是否只有一个解。
3、解的稳定性，看当定解条件有微小
变动时，解是否相应地只有微小的变 动，若确实如此，则称此解是稳定的。
如果一个定解问题存在唯一且稳定的解， 则此问题称为适定的。
用以说明初始状态的条件称为初始条件。 用以说明边界上的约束情况的条件称为边 界条件。
一、初始条件
比如说波动方程（1.3）其初始条件有两 个，一个是参数u，一个是u的一阶导数。 即： u u t 0 及 都已知。 t
t 0
而热传导方程（1.7）其初始条件只有一 个，就是参数u。即：
u t 0 是已知。
2 2 2 2u u u u 2 a ( 2 2 2) 2 t x y z
(1.4)
上式（1.4）称为齐次三维波动方程。
二、热传导方程
若函数u(x,t)关于t是可微的，关于x是二次 连续可微的，并满足：
2 u 2 u a (a为系数) 2 t x
(1.5)
aij ( x), bi ( x), c x , f ( x) 都只是 x1 , x2, 其中， 函数，与未知函数无关。
, xm 的已知
若一个函数具有某偏微分方程中所需 要的各阶连续偏导数，并且代入该方程中 能使它变成恒等式，则此函数称为该方程 的解（古典解）。 初始条件和边界条件都称为定解条件。 把某个偏微分方程和相应的定解条件 结合在一起，就构成了一个定解问题。 只有初始条件，没有边界条件的定解问题 称为始值问题（或柯西问题）。反之，只 有边界条件，没有初始条件的定解问题称 为边值问题。既有初始条件又有边界条件 的定解问题，称为混合问题。

数理方程第1讲-69页PPT资料

数理方程第1讲-69页PPT资料
F (x 1 ,L ,x n ,u , x u 1,L , x u n,L , x 1 m 1 x 2 m m 2 u L x n m n) 0(1.1)
4
方程(1.1)是在自变量x1,x2, …的n维空间Rn 中的一个适 当的区域D内进行考察的，我们要求能找出在D内恒 满足方程(1.1)的那些函数u。如果这种函数存在，那
和时间无关。弦是柔软有弹性的，即它不能抵抗弯矩， 因此在任何时刻弦的张力T总是沿着弦的切线方向。
u
F
△x
Q T
P
a
T
N
O
x
N'
x+△x
x
13
或
综合上述分析，由牛顿第二定律可得
a T si T n si F n x x ttu( 1 . 3 )
又 tanaux ，故 sia n taan ux 1ta2na 1ux2
，薄膜所形成的曲面方程为u=u(x,y)。
5. 拟线性偏微分方程：若非线性方程中未知多元函 数的所有最高阶偏导数都是线性的，而其系数含有 未知多元函数或其低阶偏导数，则称为拟线性偏微 分方程。如书中例1.8
6. 非齐次项和非齐次方程：在线性偏微分方程中， 不含未知函数及其偏导数的非零项称为非齐次项， 而含有该非齐次项的方程称之为非齐次方程。如书 中例1.1
3. 线性偏微分方程：如果一个偏微分方程对于未知 函数及它的所有偏导数来说都是线性的，且方程中 的系数都仅依赖于自变量，那么这样的偏微分方程 就称为线性偏微分方程。
例如： 书中例1.1、1.2
y2u2xy2uu1
x2
y2
(二阶线性偏微分方程)
否则称之为非线性偏微分方程。 书中例1.5
6
4. 半线性偏微分方程：若非线性方程中未知多元函 数的所有最高阶偏导数都是线性的，而其系数不含 有未知多元函数及其低阶偏导数，则称为半线性偏 微分方程。如书中例1.6

数理方程中典型方程和定解条件的推导PPT课件

数理方程中典型方程和定解条件的推导PPT课件

P i di
●
Gdx v dv
x
●
x dx
第16页/共87页
电路准备知识 电容元件：
du
i C C
C
dt
q Cu
i dq d(Cu) C du
dt dt
dt
q idt
电感元件：
uL
L
diL dt
uL
dL dt
L Li
di uL L dt
i
1 L
udt
换路定理: 在换路瞬间，电容上的电压、电感中的电流不能突变。
a2ux x utt
第14页/共87页
一维波动方程
二. 传输线方程(电报方程)的建立
现在考虑电流一来一往的高频传输线，它被当作具有分布参数的导体, 每单位长导线所具有的电阻、电感、电容、电导分别以 R、L、C、G 表示。
对于直流电或低频的交流电,电路的基尔霍夫（Kirchhoff）定律指出, 同一支路中的电流相等。但对于较高频率的电流（指频率还未高到显著 辐射电磁波出去的程度），电路导线中的自感和电容的效应不能被忽视， 因而同一支路中电流呈现瞬态变化。
g)
②一般说来，ut t g ， 将 g 略去，上式变为
T
u x
xdx T
u x
x
ds ut t
T( u x
u xdx x
x ) d x ut t
第12页/共87页
T T
T( u x
u xdx x
x ) d x ut t
T T 指出，即张力不随地点 而异，它在整根弦中取 同一数值。
“今考虑一来一往的高频传输线，每单位长一来一往所具有的电阻，电感，电容， 电漏分别记以 R，L，C，G。于是

数理方程第一章典型方程与定解条件共31页文档

数理方程第一章典型方程与定解条件共31页文档
数学物理方程与特殊函数
第1章 典型方程和定解条件的推导
数学物理方程与特殊函数
☆ 数学和物理的关系 数学和物理从来是没有分开过的
☆ 数学物理方程的定义 用微分方程来描述给定的物理现象和物理规律。
☆ 课程的主要内容
三种方程、 四种求解方法、 二个特殊函数
波动方程 热传导 拉普拉斯方程
1
分离变量法 行波法 积分变换法 格林函数法
例2、时变电磁场
从麦克斯韦方程出发：
v H v E
v Jc
v B
v D t
v
t
D v
v
B 0
在自由空间：Jrc 0,v0
D E
B H
H
E
E
t H
t
E 0
H 0
15
19.05.2020
数学物理方程与特殊函数
第1章 典型方程和定解条件的推导
H
E
E
t H
t
E 0
对第一方程两边取旋度，得：
H (E )
t
根据矢量运算：
r
rr
H ( H ) 2 H
H 0
r
由此得：2H r (H)
即：
t t
2H2H
t2
2tH 2 1 ( 2 x H 2 2 yH 2 2 zH 2) ——磁场的三维波动方程
同理可得：
2E t2
1
2E
——电场的三维波动方程
其中：cos1cos'1
sin tan u(x,t)
x
T
x
M'
ds
T'
'
gds x dx x
sin ' tan ' u(x dx,t)

数理方程总结完整版

数理方程总结完整版
该方程是非齐次方程。解决该类方程主要用特征函数法来 解决。以本题为例，来介绍一下特征函数法。
1.先求出该题目对应的齐次方程的特征函数， 即时当f（x，t）为零时。该题对应的齐次方 程为左一右一边界条件的齐次的一维波动方 n 程，其特征函数为X(x)=sin x, n 1, 2, 3... l n n 则设u（x，t） = Tn (t ) sin x, f ( x, t ) fn(t ) sin x, l l n 1 n 1 n n ( x) n sin x, ( x) n sin x, n 1, 2, 3... l l n 1 n 1
第二章 分离变量法
本章主要掌握三大类方程的解法，分别是有界弦的
自由振动方程，有限杆上的热传导方程，这两个方 程里包括“左几右几”的边界条件的，齐次或非齐 次边界条件的，齐次或非齐次方程的多种形式。 还有一个就是圆域内或扇形域内的二维拉普拉斯方 程，这类方程相对于比较简单，考试时的类型比较 固定。 1.有界弦的自由振动方程（方程是齐次的）的基本 解：
2 2u 2 u t 2 a x 2 f ( x, t ), 0 x l , t 0, u | x 0 u | x l 0, t 0, u u | t 0 ( x), | t 0 ( x), 0 x l. t

a 2 ( n 1/2) 2 2 t l2
(n 1/ 2) cos x l
④：“左二右二”的齐次边界条件的齐次方程：
2 u 2 u a , 0 x l , t 0, 2 t x u | x 0 0, u | x l 0, t 0, x x

l

《数理方程》课件

《数理方程》课件

a2
2u x2
f
(x,t)
其中 f (x,t) F
也称上式为一维（非齐次）波动方程
16
二、热传导问题
1. 问题描述 考察均匀且各向同性的导热体内温度分布情况。
2. 模型分析 ➢ 均匀：介质密度相同，为常数； ➢ 各项同性：物体的比热、热传导系数为常数； ➢ 体：三维问题; ➢ 物理规律：能量守恒定律、Fourier热传导实验定律 3. 导出方
❖ Chapter 1
1. PDE基础知识（阶，线性，齐次，分类等）； 2. 定解问题的提法：基本概念，三类边界条件； 3. PDE解的基本性质。
1
❖ Chapter 2
1. ODE及Fourier级数的补充知识； 2. 定解问题的三类基于分离变量的求法：分离变量，特征函数，
边界条件齐次化； 3. Laplace方程的极坐标形式及其分离变量求解。
5
第一章 一些典型方程和定解条件的推导
1. 前言 2. 基本方程的建立 3. 初始条件与边界条件 4. 定解问题的提法
6
1. 前言
1.1 课程特点及其研究对象
数学物理方程，是指从物理学、力学及其他自然科学、 技术科学中所产生的偏微分方程，有时也包括与此有关的积分 方程，微分积分方程，甚至常微分方程等。
1. Laplace方程边值问题四种提法； 2. 第一、第二Green公式； 3. 调和函数的基本性质； 4. 特殊区域上的Green函数及其求解定解问题。
4
所需知识
高等数学 常微分方程 积分变换
课程评价(Grading Policies)
期末考试成绩 (80%左右)
平时成绩 (20%左右)
x
ds 1 ux 2 dx dx

数理方程部分 第1章 典型方程和定解条件的推导

数理方程部分 第1章 典型方程和定解条件的推导

1.1 波动方程及其定解条件
2）自由端点，即这个端点不受位移方向的外力 （即自由端点的定义），从而这个端点弦在位移 方向的张力为零（导出的结论），由前面的推 导可知边界条件满足： 2
T sin F u x 0
xa
u t 2
( 0, F 0) T
u x
2u [( q y ) y (q y ) y dy ]xzt k 2 xyzt. y
△t时间内沿z方向流入六面体的热量
2u [( qz ) z (qz ) z dz ]yxt k 2 xyzt. x
u k 2 u 0. t c
1.2 热传导方程及其定解条件
如果六面体没有其他热量来源，根据热量守恒定律，净流入
的热量等于介质在此时间内温度升高所需热量，
2u 2u 2u k ( 2 2 2 )xyzt xyz c u x y z
3）整理化简得方程
u k 2 u 0. t c
1）在介质内部隔离出一平行六面体（见图1.3），六个面 都和坐标面重合。
图1.3
[( q y ) y (q y ) y dy ]xzt [( k
1.2 热传导方程及其定解条件
2）分析建立等式
u u 2u ) y dy (k ) y ]xzt k 2 xyzt. y y y
2 0, cos1 1, cos 2 1,
tan 1
u sin 1 tan 1 , 2 x x 1 tan 1 u sin 2 tan 2 2 x 1 tan 2 tan 2 ,
x dx

1.1 波动方程及其定解条件
则方程可以写成

数理方程第一章、第二章习题全解

数理方程第一章、第二章习题全解

u( 0 , t) = u( l, t) = 0 现考虑初始条件,当冲量 k 作用于 x = c处时, 就相当于在这点 给出了一个初速度 , 我们考虑以 c点为中心 , 长为 2δ的一小段弦 ( c δ, c + δ) , 设弦是均匀的 , 其线密度为 ρ, 则这 一小段 弦的质量 为 2δρ, 受冲击时速度为 ut ( x, 0) , 由动量定理得
h c
x
l
h -
c(
l
-
x)
(0 ≤ x ≤ c) ( c < x ≤ l)
ut ( x, 0) = ψ( x ) = 0
则 u( x, t) 是下列定解问题的解 :
utt - a2 uxx = 0
( 0 < x < l, t > 0)
u( x, 0) = φ( x ) , ut ( x, 0 ) = ψ( x )
2 .4 习题全解
1. 设弦的两端固定于 x = 0 及 x = l, 弦的初始位称如图 2 2 所 示,初速度为零, 又设有外力作用, 求弦作横向振动时的位移函数 u( x, t) 。
解 如图 2 2 所示, 弦作横向振动时初始条件为
62
数学物理方程与特殊函数导教·导学·导考
图2 2
u( x, 0) = φ( x ) =
5. 若 F( z) , G( z) 是任意两个二次连续可微函数 , 验证
u = F( x + at ) + G( x - at )
满足方程
2u t2
=
a2
2x2u。
解 作自变量代换ξ= x + at,η= x - at, 由复合函数求导法则
有
所以 于是
u t

第一章 定解问题

第一章 定解问题

(4)电荷守恒定律 电荷既不能创造，也不能消灭，它们 只能从一个物体转移到另一个物体，或者从物体的— 部分转移到另一部分，或者说，在任何物理过程中， 电荷的代数和是守恒的.
(5)热量(质量)守恒定律 物体内部温度升高所吸收的热 量(浓度增加所需要的质量)，等于流入物体内部的净 热量(质量)与物体内部的源所产生的热量(质量)之和．
例 在弦的横振动问题中，若弦受到一与速度成正比的阻力， 试导出弦的阻尼振动方程．
解 弦的横振动问题，通常是指紧绷于两固定点之间的细长 而柔软的弦线，在平衡位置附近作振幅极其微小的横振动的 问题．显然，该问题需要研究的物理量u 是弦的位移。
(1)如图所示，考虑弦中的任意一小段x 的受力情况．依题意，设单位长弦线所受
个闭曲面所包围的自由电荷的电量的 1 倍。即
s
E

dS

1


d
其中，
为介电常数，

为体电荷密度．
(8)Joule－Lenz 定律 电流通过纯电阻的导体时所放出 的热量跟电流强度I 的平方、导线的电阻R和通电的时间t
成正比。即Q I 2Rt
(9)Kirchhoff 定律 第一定律：会合在节点的电流代数和
(1)导出或写出定解问题，它包括数理方程和定解条件 两部分．
(2)求解已导出或写出的定解问题．
(3)对求得的解答讨论其适定性(即解是否存在、惟一且 稳定)并作适当的物理解释．
3．求解数理方程的方法 求解数理方程的方法大致可归纳为如下几种
(1)行波法(又称d’Alembert解法)
(2)分离变量法
(3)积分变换法
差时，会产生热量的流动。热流密度q （即，单位时间内流
过 单 位 横 截面 积 的 热量 ），与 温 度 的下 降 率成 正 比 。 即

西安理工大学研究生数理方程课件及复习题

西安理工大学研究生数理方程课件及复习题

A 0
，即一维热传导方程
为抛物型的，类似可得弦振动方程和二维Laplace方程分别 为双曲型和椭圆型的。
3.2、两个自变量的二阶微分方程的化简 下面我们通过自变量的变换，对方程在区域 内的某点 ( x0 , y0 ) 的近旁进行化简。
数学物理方程与特殊函数
第 章 典型方程和定解条件的推导
D( , ) x 假设上述变换是二次连续可微的，且 D ( x, y ) x
其中
u ( x dx, t ) u ( x, t ) u ( x, t ) 2u ( x, t ) dx dx 2 x x x x x
2 u ( x, t ) 2 u ( x, t ) T x 2 g dx t 2 dx
x l
u x
0
x l
u x (l , t ) 0
(3) 弹性支承端：在 x l 端受到弹性系数为 k 的弹簧的支承。
u T x
x l
k u x l
或
u u 0 x x l
数学物理方程与特殊函数
第 章 典型方程和定解条件的推导
B、热传导方程的边界条件 (1) 给定温度在边界上的值
数学物理方程与特殊函数
第 章 典型方程和定解条件的推导
2、边界条件——描述系统在边界上的状况
A、 波动方程的边界条件
(1)固定端：对于两端固定的弦的横振动，其为：
u |x0 0,
或： u (l , t ) 0
(2)自由端：x l 端既不固定，又不受位移方向力的作用。
u T x
0
第 章 典型方程和定解条件的推导
第一章 典型方程和 定解条件

深圳大学数理方程du第一章

深圳大学数理方程du第一章

深圳大学电子科学与技术学院
x=0 , u=0 x=l , u=e
l
初速度 ∂u = 0
0
x
ex
u
∂t t=0 u(x,t)指的是杆上x点在时 刻t的位移，不是此时杆
的长度，而是杆的伸长
（3）边界条件
深圳大学电子科学与技术学院
由坐标系的选取知，对 于任意时刻 t (t > 0) ，在 x = 0（左端，固定端），总 是有
l
x
+ 2B ∂2 ∂x∂y
+C
∂2 ∂y 2
+
D
∂ ∂x
+
E
∂ ∂y
+
F
Lu = f (x, y)
∆ = B 2 − AC
∆>0 （双曲型）
如一维波动方程
∆=0 （抛物线型）
如一维热传导方程
∆<0 （椭圆型）
如二维拉氏方程
∂ 2u ∂t 2
=
a2
∂ 2u ∂x 2
+
f (x,t)
∂u ∂t
=
a2
∂2u ∂x 2
热流
q
高温 u 低温
为 ∂u ∂x
，q
表示在单位时间
内流经单位面积的热量，
k 是热传导系数，负号表
0
x
示热流方向与温度梯度
方向相反。
∂u
0
∂x
温度梯度：低温→高温 热流动：高温→低温
深圳大学电子科学与技术学院
数理方程：定解问题的适定性
定解问题作为一个理论模型，是否能准确无误地描述 实际过程，需要对结果进一步检验，即考察解的“适 定性”： 1. 存在性：定解问题的解是否存在 2. 唯一性：实际问题的解往往是唯一的，但数学解可 能不唯一，需要舍去没有实际意义的数学解 3. 稳定性：定解条件或驱动项的微小变化是否导致解 的性质的改变

数理方程

数理方程

1. 基本概念偏微分方程： 含有未知多元函数及其偏导的方程，如2122121(,,,,;,,,;,)0n n u u u u F x x x u x x x x ∂∂∂∂=∂∂∂∂ 其中：12(,,,)n u u x x x =为多元函数.方程的阶：未知函数导数的最高阶数； 方程的次数：最高阶偏导的幂次；线性方程：未知函数及未知函数偏导数的幂次都是一次的称为线性方程，否则就是非线性的；自由项：不含未知函数及其导数的项；齐次方程：没有自由项的偏微分方程称为齐次方程，否则称为非其次的； 方程的解：若将某函数代入偏微分方程后，使方程化为一个恒等式，则该函数为方程的解；通解：包含任意独立函数的方程的解，且独立函数的个数等于方程的阶数； 特解:不含任意独立函数的方程的解. 例如：22()()sin cos u u x y x y∂∂+=∂∂为一阶非线性非齐次偏微分方程；u 为未知函数。

2222220u u ux y z ∂∂∂++=∂∂∂为二阶线性齐次方程； 二阶线性非其次偏微分方程22uy x x y∂=-∂∂的通解为 221(,)()()2u x y xy x y F x G y =-++其中，(),()F x G y 为两个任意独立的函数.注意：通解所含独立函数的个数＝偏微分方程的阶数.2. 线性偏微分方程解的特征含有两个自变量的线性偏微分方程的一般形式为[](,)L u G x y =其中，L 为二阶线性偏微分算符，满足11221122[][].[][][].L cu cL u L c u c u c L u c L u =+=+(1).齐次线性偏微分方程解的特征a.当u 为方程的解，则()c u c R ⋅∈也为方程的解；b.12,u u 为方程的解，则1122c u c u +也为方程的解. (2). 非齐次线性偏微分方程解的特征a. I u 为非齐次方程的特解，II u 为齐次方程的通解，则I II u u +为非其次的通解；b. 若1122[](,),[](,).L u H x y L u H x y ==则1212[][](,)(,).L u L u H x y H x y +=+ (3).线性偏微分方程的叠加原理若k u 是方程[](1,2,)k L u f k ==的解(其中L 为二阶线性偏微分算符),如果级数1()kk k k cu c R ∞=⋅∈∑收敛，且二阶偏导数存在，则1k k k u c u ∞==⋅∑一定是1[]k kk L u c f ∞==⋅∑的解；特别地，若k u 是方程[]0L u =的解，则1k k k u c u ∞==⋅∑一定是[]0L u =的解.4.1数理方程的建立考虑一根均匀柔软的细弦沿x 轴绷紧，在平衡位置附近产生振幅极小的横振动，如图1.1所示.设(,)u x t 是平衡时坐标为x 的点t 时刻沿y 方向的位移，现在求弦上各点的运动规律.“采用隔离法”研究一小段(,)x x dx +与外界的相互作用以建立方程. 假设：(1)弦是完全柔软的，所以张力T 沿着弦振动波形的切线方向；(2)只讨论弦做横向振动，故忽略弦在水平方向的位移，弦的横向加速度为tt u ，单位长度的质量为ρ或线密度为ρ；(3)振动的振幅是极小的，因此张力与水平方向的夹角12,αα也是很小的，则332sin ,3!tan ,3cos 1 1.2!iiii i i i i i i αααααααααα=--≈=++≈=--≈ 而2tan [1()].T i i u uk ds dx dx x xαα∂∂==≈⇒=+=∂∂ 根据牛顿第二运动定律，在(纵向)水平方向上有21()cos ()cos 0()().T x dx T x T x dx T x T αα+-=⇒+=≡∈R在横向上有21sin sin ()()[]()().tt tt x dxxT T g ds ds u uuT g ds ds u xx ααρρρρ+--⋅=⋅∂∂⇒--⋅=⋅∂∂ 根据()()'()f x dx f x f x dx +-=，上式可以化简为2222[]()().tt tt u uT dx g ds ds u T g u x xρρρρ∂∂⋅-⋅=⋅⇒⋅-⋅=⋅∂∂即弦的横振动方程为2222.(,)tt xx xx u Tu a u g u a x ρ∂=⋅-==∂此式即为弦做微小横振动的运动方程，简称弦的振动方程，其中a 就是弦上振动传播的速度.图1.1所示讨论：①若弦的重量远远小于弦的张力，则重力加速度可以忽略不计，其运动方程为2.tt xx u a u =(*)此式称为弦的自由振动方程，也称为一维波动方程.②如果在弦的单位长度上还有横向外力(,)F x t 作用，则(*)式可以改为2(,).(**)tt xx u a u f x t =+则(**)式称为弦的受迫振动，其中(,)(,).F x t f x t ρ=③对于0t ≥，两端固定，则00,0x x l u u ====，弦在0t =时无纵向移动，0000,t t uu v t ==∂==∂。

第一章典型方程和定解条件的推导ppt课件

第一章典型方程和定解条件的推导ppt课件

1.1 基本方程的建立
1.1 基本方程的建立
导出数学物理方程的一般方法：
确定所研究的物理量； 建立适当的坐标系； 划出研究单元，根据物理定律和实验资料写出
该单元与邻近单元的相互作用，分析这种相互 作用在一个短时间内对所研究物理量的影响， 表达为数学式； 简化整理，得到方程。
1.1 基本方程的建立
比热 密度
Q2 c u x, y, z,t2 u x, y, z,t1 dV
V

V
c

t2 t1
u t
dt

dV

t2
t1
V
c
u t
dV


dt
由于所考察的物体内部没有热源, 根据能量守恒定律
可得 Q2 Q1 , 即
S
k
u n
dS
dt
高斯公式 t2



t1 V
x
kux
y
kuy
z
kuz

dV

dt
第一章 典型方程和定解条件的推导
流入热量使物体内温度变化，在时间间隔 [t1, t2]中物体 温度从u( x, y, z,t1) 变化到 u( x, y, z, t2 ) 所需吸收热量为
例 1. 弦的微小横振动
设有一条拉紧的弦，长为l，平衡位置与x轴
的正半轴重合，且一端与原点重合,确定当弦受垂
直外力作用后的运动状态。
u
假设与结论：
（1）横振动
T(x1) T(x2)
坐标系oxu，位移u(x,t)
（2）微小振动
x1 x2
  1. 1、下载文档前请自行甄别文档内容的完整性，平台不提供额外的编辑、内容补充、找答案等附加服务。
  2. 2、"仅部分预览"的文档,不可在线预览部分如存在完整性等问题,可反馈申请退款(可完整预览的文档不适用该条件!)。
  3. 3、如文档侵犯您的权益，请联系客服反馈,我们会尽快为您处理(人工客服工作时间：9:00-18:30)。

g
………一维波动方程
自由项 ------非齐次方程
例2、时变电磁场
从麦克斯韦方程出发：
v H
v Jc
v
v D t
v E
B
v t
D v
v
B 0
在自由空间：Jrc 0, v 0
D E
B H
H
E
E
t
H
t
E 0
H 0
H
E
E
t
H
t
E 0
对第一方程两边取旋度，得：
H
( E)
Q t2
1
t1
k 2udV dt
V
流入的热量：Q1
t2 t1
V
k 2udV dt
流入的热量导致V内的温度发生变化
S nv
u(x, y, z,t1) u(x, y, z,t2 )
M V
温度发生变化需要的热量为：
Q2 cu(x, y, z,t2 ) u(x, y, z,t1)dV
S
贝塞尔函数 勒让德函数
微积分知识回顾
哈密尔顿算子或梯度算子，读作nabla
iˆ ˆj kˆ x y z
与梯度算子有关的场论运算
gradu u
divA A
rotA A
拉普拉斯算子 2 2 2 2
x2 y2 z 2
平面上的拉普拉斯算子 2u 2u 2u
所要研究的物理量： 温度 u(x, y, z,t) 根据热学中的傅立叶试验定律
在dt时间内从dS流入V的热量为：
S nv
M V
S
dQ k u dSdt ku nˆdSdt ku dSˆdt
n
热场
从时刻t1到t2通过S流入V的热量为
Q1
t2
t1 S
ku
dSˆ
dt
高斯公式（矢量散度的体积分等于该矢量的沿着该体积的面积分）
(2)横向振幅极小， 张力与水平方向的夹角很小。
牛顿运动定律：
y
横向： T cos T 'cos '
纵向：T sin T 'sin ' gds ma
M'
ds
T'
'
M
其中：cos 1 cos ' 1
gds
sin tan u(x,t)
x
T
x
x dx x
sin ' tan ' u(x dx,t)
☆拉普拉斯方程： 2u 0 空间的静电场分布；静磁场分布；稳定温度场分布
两种特殊函数
贝塞尔方程 x2 y xy (x2 n2 ) y 0 的解：贝塞尔函数 Jn (x)
勒让德方程 (1 x2 ) y 2xy n(n 1) y 0的解：勒让德函数 Pn (x)
第一章 一些典型方程和 定解条件的推导
m ds
T
T T'
u(x dx,t) x
x
u ( x, t ) x
gds
其中：
ma
a
2u( x, t ) t 2
ds dx
T
u(x dx, x
t
)
u ( x, t ) x
gds
ma
T
u(x dx, x
t)
u( x, t ) x
gdx
2u( x, t ) t 2
dx
其中：u(x dx,t) x
x2 y 2
常微分方程的求解：常见的一阶方程、可降阶高阶方程、 二阶线性方程
傅里叶级数理论：傅里叶级数及其系数、正弦级数、 余弦级数
三类偏微分方程
☆波动方程： 2u a 2 2u
t 2
琴弦的振动；杆、膜、液体、气体等的振动；电磁场的振荡等 ☆热传导方程：u a22u
t
热传导中的温度分布；流体的扩散、粘性液体的流动
u ( x, t ) x
x
u(x,t) x
dx
2u ( x, t ) x2
dx
T
u2 (x,t) x2
g
dx
2u( x, t ) t 2
dx
T
u2 (x,t) x2
g
2u( x, t ) t 2
令：a 2
T
忽略重力作用：
2u t 2
a2
u 2 x-2-齐次方程
2u t 2
a2
2u x 2
t
根据矢量运算：
r
r
r
H ( H ) 2H
H 0
r
r 由此得： 2 H
(
H )
即：
t t
2
H
2
H
t 2
2H t 2
1
(
2H x 2
2H y 2
2H z 2
)
——磁场的三维波动方程
同理可得：
2E t 2
1
ቤተ መጻሕፍቲ ባይዱ2E
——电场的三维波动方程
例3、热传导
热传导现象：当导热介质中各点的温度分布不均匀时，有 热量从高温处流向低温处。
知之者，不如好知者， 好知者，不如乐知者。
做一个快乐的求知者——与大家共勉
数学方程
☆ 数学和物理的关系 数学和物理从来是没有分开过的
☆ 数学物理方程的定义 用微分方程来描述给定的物理现象和物理规律。
☆ 课程的主要内容
三种方程、 四种求解方法、 二个特殊函数
波动方程 热传导 拉普拉斯方程
分离变量法 行波法 积分变换法 格林函数法
一、 基本方程的建立
例1、弦的振动
条件：均匀柔软的细弦，在平衡位置附近作微小横振动。 不受外力影响。 研究对象：u(x,t) 线上某点在 t 时刻沿纵向的位移。
弦振动的相关模拟
弦振动的相关模拟
弦振动的相关模拟
弦振动的相关模拟
波的传播的相关模拟
弦振动的相关模拟
简化假设：
(1)弦是柔软的，弦上的任意一点的张力沿弦的切线方向。
一、 基本方程的建立 二、 定解条件的推导 三、 定解问题的概念
常见数学物理方程的导出
•确定所要研究的物理量u，比如位移、场强、温度 •根据物理规律建立微分方程 •通过合理的数学近似对方程进行化简
数学物理方程定解问题的提法
泛定方程（波动方程、热传导方程、拉普拉斯方程）
定解问题：
定解条件（初始条件，边界条件）
热场
V c t2 udtdV t2 c udVdt
V Q1 Q2
t1 t
t2
t1 V
t
k 2udVdt t2
c udVdt
t1 V
t1 V
t
u k 2u a22u 热传导方程
t c
如果物体内有热源，则温度满足非齐次热传导方程
u a 22u f t
例4、静电场
确定所要研究的物理量：电势u
其他条件：能够用来说明某一具体物理现象情况的 条件。
1、初始条件——描述系统的初始状态
A、 波动方程的初始条件
u |t0 (x)
根据物理规律建立微分方程： u E
E /
对方程进行化简：
E (u) u 2u /
2u / 泊松方程 2u 0 拉普拉斯方程
二、定解条件的推导
同一类物理现象中，各个具体问题又各有其特殊性。 边界条件和初始条件反映了具体问题的特殊环境和历 史，即个性。 初始条件：能够用来说明某一具体物理现象初始状态 的条件。 边界条件：能够用来说明某一具体物理现象边界上 的约束情况的条件。